Управление свойствами плотной плазмы фемтосекундного лазерного импульса и инициирование низкоэнергетических ядерных процессов, страница 4

Выход рентгеновского излучения Y растет, как I1,8–I2,5. Коэффициент конверсии энергии лазерного излучения в жесткий рентгеновский диапазон с использованиемлазерной системы DYE составил ~10-6, а при использовании TWINKLE – 10-5, что можетбыть связано с большей длительностью и худшим контрастом ФЛИ в последнем случае.Анализ данных по выходу жесткого рентгеновского излучения в различные спектральныедиапазоны εx>εth показал, что заметный выход рентгеновского излучения выше εth появляется при превышении порога по интенсивности Iпор в соответствии с простым эмпирическим соотношением:I пор (ПВт/см2 ) ~ ε th (кэВ) .(1)С целью измерения относительной эффективности преобразования лазерной энергии в различные спектральные диапазоны в зависимости от материала мишени была выполнена серия экспериментов по сравнению параметров плазмы из Si (A=14) и более тяжелых мишеней Fe (A=26), GaAs (A=31; A=33), Pd (A=46) и Та (A=73).

Оказалось, что интенсивность свечения плазмы в исследуемые спектральные диапазоны зависит от атомного номера вещества мишени A как Y ~ A3 2 .Для оценки параметров электронного спектра в каждом лазерном выстреле намибыла предложена методика, представляющая собой модифицированный метод фильтров.Пусть свечение плазмы одновременно регистрируется двумя детекторами с использованием двух различных полосовых фильтров, которые имеют коэффициенты пропусканияH1(εx) и H2(εx). Тогда отношение сигналов этих двух детекторов уже не зависит от такихпараметров, как кратность ионизации Z, концентрация электронов ne и ионов ni и др.:r (Th ) =S 1 int∫ H 1 (ε x ) ⋅ F (Th , ε x ) dε x ,=C⋅S 2 int∫ H 2 (ε x ) ⋅ F (Th , ε x ) dε x(2)где F(Th,εx) – спектральная светимость плазмы, а коэффициент C определяется отношением чувствительностей детекторов и телесных углов регистрации и измеряется экспериментально.На основе соотношения (2) нами была развита методика оценки температуры горячих электронов Th в каждой экспериментальной реализации.

Возникает, правда, вопрос:возможно ли применение описанной процедуры в том случае, когда распределение электронов отлично от максвелловского, т.е., строго говоря, не применимо само понятие«температура», что собственно и характерно для горячего электронного компонента?Нами было предложено использовать параметр «средняя энергия» электрона <Eh>как величину, имеющую ясный физический смысл для любой функции распределенияэлектронов. Для сравнения с экспериментом определим среднюю энергию, как( j)∞fh2ε e m∫*ε e ⋅ 2mε e dε e< Eh >= E ∞ ( j ),(3)2ε e mfh∫ 2mε e dε eE*((гдеfh( j)fh( j)(ε ,T )e(ε ,T ) ∝ εehhj/2e(функция)))распределенияэлектроновпоf h ε e , Th , где m – целое положительное целое число, εэнергии()εe,f ε e , Th – мак-1/ 2ehсвелловская функция распределения, а параметр Th имеет смысл «температуры» толькопри j = 1. Отметим, что при j=0 функции распределения соответствует наблюдаемой вплазме ФЛИ при релятивистских интенсивностях.

E* имеет смысл энергии, свыше которой излучение горячего электронного компонента превышает излучение теплового компонента. Оценки показывают, что для умеренных интенсивностей этот параметр может13быть выбран, как E*≈ 2 кэВ.Наиболее важная особенность параметра <Eh> иллюстрируется рис.4: при разумном выборе пар фильтров средняя энергия <Eh> слабо зависит от значения j. Расчет нарис.4 проведен для режима умеренных интенсивностей ФЛИ. ТаTh , <Eh>, кэВким образом, использование параметра <Eh> позволяет получитьj=2j=0,1,2j=1значение средней энергии для досj=0таточно широкого и разумного вы20бора функций распределения электронов по скоростям.

Проиллюстрируем описанную методику на ря10де полученных нами экспериментальных результатов.Исследование зависимости0средней энергии εh от атомного но00,10,20,30,40,50,60,7мера материала мишени A (SiO2, Si,rGe, GaAs, Al, Ti, Fe, Cu, Pd, Ta, W)показало, что при интенсивностиРис.4. Зависимость температуры горячих элекФЛИ 1–4x1016 Вт/см2 и длительнотронов Th при j=0, 1, 2 и средней энергии <Eh> отсти 200 фс в пределах ошибки из- отношения сигналов двух детекторов r.мерений (порядка 25%) зависимости средней энергии горячих электронов от атомного номера мишени не наблюдается.Зависимость средней энергии <Eh> от интенсивности, длительности и контрастаФЛИ исследовалась с использованием лазерных систем DYE и TWINKLE (мишень Si).Было получено, что для системы DYE < Eh >≈ (3,3 ± 0,5) ⋅ I 0.7±0.1 кэВ (интенсивность нормирована на 10 ПВт/см2, λ=0,6 мкм). Значение показателя 0,7 соответствует генерации горячих электронов в режиме аномального скин-эффекта, что хорошо согласуется с высоким контрастом и малой длительностью излучения лазерной системы DYE.Иная ситуация возникает при использовании излучения лазерной системы TWINKLE.Аппроксимация полученных зависимостей дает соотношение < Eh >~ I 0,33±0,01 , характерное для режима резонансного поглощения.

В первую очередь, это связано со значительнобольшей длительностью излучения этой лазерной системы (1 пс). С использованием лазерной системы TWINKLE нами было также проведено измерение зависимости среднейэнергии <Eh> от длины волны c использованием основного излучения (λ=1055 нм), а также его второй (527 нм) и третьей гармоник (351 нм). Аппроксимация дает и в этом случаезависимость с показателем, близким к 1/3: < E h >≈ (8 ± 0,5 ) ( Iλ 2 ) 0 , 34 ± 0 , 03 кэВ.Таким образом, нами был создан ряд методик, обеспечивающий, на основе количественных измерений выхода жесткого рентгеновского излучения в интервале от 3 до50 кэВ, исследование особенностей генерации такого излучения в плазме ФЛИ, в том числе при создании плазмы ФЛИ при малой энергии и жесткой фокусировке.

Развитый двухканальный метод фильтров позволяет по измерению жесткого рентгеновского излученияплазмы ФЛИ оценивать температуру или среднюю энергию горячего электронного компонента плазмы без применения сложных алгоритмов обработки данных. Более адекватным при описании горячего электронного компонента представляется использование величины средней энергии электронов, а не их температуры, поскольку первый параметр14слабо зависит от типа распределения электронов по энергии. Развитый метод может бытьиспользован в широком диапазоне интенсивностей ФЛИ, включая релятивистские интенсивности.Для измерения энергетического и зарядового состава ионов, ускоряемых в плазмеФЛИ, нами использовались два спектрометра: описанный выше для измерения электронови более простой вариант, не имеющий энергетического разрешения.

В качестве детектораи усилителя ионного тока служила шевронная микро-канальная пластина.Для получения количественной информации из ионных время-пролетных спектровмы использовали одномерную бесстолкновительную двухтемпературную модель расширения плазмы. Алгоритмы обработки ионных токов были развиты для случая двухтемпературного распределения электронов в плазме, состоящей из одного, либо двух (легкого итяжелого) типа ионов.Для мишени Si при I ~ 20 и 3 ПВт/см2 получены следующие оценки параметровплазмы: <Eh>=6,0 ±0,5 кэВ, <Eth>~ 800 эВ, ZSi ~ 10–12 и <Eh> = 1,3 ±0,1 кэВ,<Eth> ~ 250 эВ, ZSi ~ 6–8. В обоих случаях отношение концентраций электронных компонент составило 10.

Точность измеренияпараметров плазмы была оценена нами в<Eh>, кэВ10% для средней энергии тепловых элек8тронов и порядка 100% для параметров<Eth> и Z. Таким образом, ионные времяпролетные измерения в сочетании с соз6данными алгоритмами обработки данныхобеспечивают оценку таких параметров4плазмы ФЛИ, как температура тепловыхи горячих электронов, их относительные2концентрации и средний заряд плазмы вмаксимуме ФЛИ.05101520На рис.5 представлены результаты2I, ПВт/смоценки средней энергии горячего электронного компонента по измерению жеРис.

5. Зависимость средней энергии горясткого рентгеновского излучения и почих электронов <Eh> от интенсивности I,ионным время-пролетным измерениям.оцененная по выходу жесткого рентгеновского излучения ({), время-пролетным ион- Здесь же приведена 2 оценка при интенным спектрам (z) и прямым измерением сивности 20 ПВт/см , полученная прямым измерением спектра электроновэлектронного спектра (…).плазмы.

Хорошее согласие всех трех методов позволяет рассматривать каждый из них в качестве эффективной диагностики плазмы ФЛИ, причем выбор конкретной методики зависит от потребностей и условий проведения конкретного эксперимента.Для измерения зарядового и атомарного спектров нами был использован тот жеспектрометр, что и для исследования энергетических спектров электронов. При этом дляизмерения тока положительных частиц была инвертирована полярность анализирующегонапряжения цилиндрического конденсатора.

Исследования проводились с мишенью Si сиспользованием излучения лазерной системы DYE. Максимальный заряд ионов, зарегистрированных в эксперименте, составил +6 для ионов Si и C и +4 для ионов O. Присутствиеионов водорода, углерода и кислорода в ионном токе связано, очевидно, с наличием наповерхности мишени пленки из масла и воды. Кроме того наличие кислорода может бытьсвязано с окислением поверхности кремния. Мы также наблюдали отрицательные ионы H-1,15C-1, O-1 и Si-1. Анализ показывает, что энергетические спектры этих ионов совпадают впределах ошибки измерения со спектром положительных ионов (рис.6). Так, энергетический спектр отрицательно заряженных ионов водорода аппроксимируется экспонентой споказателем 8,5 кэВ, а максимальная энергия таких ионов составляет 35 кэВ. Энергетические спектры однократно заряженных ионов кислорода и углерода представляют собойширокие максимумы (с шириной 3–4 кэВ) и максимумом вблизи 3–5 кэВ. Иную формуимеют спектры однократно заряженных ионов кремния: плавно спадающая в областьбольших энергий кривая обрывается в области 30 кэВ.

Равенство энергий ионов означаетравенство их скоростей и, следовательно, их нахождение в одной области пространства.Формирование отрицательных ионов в плазме возможно по целому ряду каналов: за-Y, отн.ед.V, см/с+1-1H , (отн.ед.)1E 8H , (отн.ед.)0,110010100,0111E-3+H+1H-110,2HH0,1110E, кэВ500,010,61E-41101E-540E i, кэВРис.6. Энергетический спектр однократно заряженных положительных и отрицательных ионов водорода а) эксперимент (V – -1, „ – +1) и б) расчет.хват электрона нейтральным атомом с испусканием фотона, либо при тройном столкновении с электронами и другим нейтральным атомом, а так же однократно заряженного положительного иона с нейтральными атомами и молекулами. Рекомбинация отрицательныхионов происходит в результате столкновения с положительными ионами, атомами и молекулами, либо электронами. Нами были проведены оценки, учитывающие все эти каналыформирования и рекомбинации отрицательных ионов, поскольку скорости каждого изпроцессов сильно зависят от концентрации частиц, их взаимных скоростей, т.е.